Kerngestaltsänderung bei hohen Drehimpulsen : Superdeformation in $^{146}$Gd und Gestaltskoexistenz in $^{186}$Pt

Hebbinghaus, G.

Book/Report

FZJ-2018-02894

Kerngestaltsänderung bei hohen Drehimpulsen : Superdeformation in $^{146}$Gd und Gestaltskoexistenz in $^{186}$Pt

Hebbinghaus, G. (Corresponding author)FZJ*

1988
Kernforschungsanlage Jülich, Verlag Jülich

Jülich : Kernforschungsanlage Jülich, Verlag, Berichte der Kernforschungsanlage Jülich 2208, 125 p. (1988)

Please use a persistent id in citations: http://hdl.handle.net/2128/18528

Report No.: Juel-2208

Abstract: Die $\gamma$-spektroskopische Untersuchung der Kerngestalt bei hohen Drehimpulsen ist ein zentraler Punkt von Kernstrukturuntersuchungen in den letzten Jahren. Bei hohen Drehimpulsen entwickeln sich in einigen Kernen neue Kerngestalten, die sich erheblich von der Grundzustandsdeformation unterscheiden. Kerne dieser Gestalt werden jedoch oft nur mit kleinen Wirkungsquerschnitten erzeugt. Die Untersuchung von Anregungszuständen in Kernen dieser Gestalt erfordet daher die Verwendung hochauflösender Vieldetektorsysteme für $\gamma$-Strahlung. Die verwendeten Spektrometersysteme wie z.B. HERA in den USA, das 8$\pi$-Spektrometer in Kanada, ESSA30 in England, der Nordball in Skandinavien und OSIRIS in Deutschland bestehen aus 12 bis 30 hochauflösenden Germaniumdetektoren, die zur Unterdrückung von Untergrund, entstanden durch Comptonstreuung im Germaniumkristall, mit Anti-Compton-Szintillationsdetektoren umgeben sind. Bei Comptonstreuung im Germaniumkristall wird das gestreute $\gamma$-Quant im Anti-Compton-Detektor nachgewiesen und das Ereignis elektronisch unterdrückt. Eine weitere Grundidee dieser Spektrometer besteht darin, einen großen Raumwinkel mit den Ge-Detektoren zu erfassen. Es werden E$_{\gamma}$-E$_{\gamma}$- b.z.w. E$_{\gamma}$-E$_{\gamma}$-E$_{\gamma}$-Koinzidenzen gemessen. Die Experimente für diese Arbeit wurden mit den $_{\gamma}$-Spektrometern OSIRIS und ESSA30 durchgeführt [1]. Der Atomkern ist ein quantenmechanisches Vielteilchensystem endlicher Größe. Im Mittel wird seine Bindungsenergie recht gut durch das makroskopische Tröpfchenmodell beschrieben. Um jedoch Fluktuationen in der Bindungsenergie berechnen zu können, muß man die Bewegung der einzelnen Nukleonen in der Nähe der Fermikante berücksichtigen. Die Strutinski-Schalenkorrekturmethode berücksichtigt beide Effekte [2]. Die Gesamtenergie des Kerns wird beschrieben als Summe eines makroskopischen Teils, der im Tröpfchenmodell berechnet werden kann, und eines mikroskopischen Teils, der im Rahmen des Schalenmodells berechnet wird. Der mikroskopische Anteil besteht aus dem mit N und Z oszillierenden Anteil der Schalenmodellenergie, Schalenkorrekturenergie genannt. Hierzu wird der sich langsam ändernde Anteil der Schalenmodellenergie von der Gesamtschalenmodellenergie subtrahiert. Magische Kerne mit abgeschlossenen Schalen haben eine sphärische Kerngestalt. Sowohl die Schalenkorrekturenergie als auch die Tröpfchenenergie des Kerns haben hier ein Minimum bei sphärischer Kerngestalt. Die Tröpfchenenergie wächst linear mit der Kernoberfläche an. Die Schalenstruktur des Kerns kann jedoch auch eine andere Gestalt begünstigen. Bild 1 zeigt die Einteilchenniveaus eines deformierten axialsymmetrischen Oszillators in Abhängigkeit von der Deformation. Als Funktion der Deformation treten stark oszillierende Niveaudichten in Abhängigkeit von der Anregungsenergie auf. Befindet sich die Fermikante in einem Gebiet niedriger Niveaudichte, so wird die Gesamtenergie des Systems erniedrigt und die zugehörige Kerngestalt stabilisiert. Für die Reformation E=0, d. h. in sphärischen Kernen, treten oberhalb der Schalenabschlüsse große Energielücken auf. Für einen Kern mit abgeschlossener Nukleonenschale ist deshalb die Niveaudichte oberhalb der Fermikante besonders klein. Diese Kerne bilden daher die magischen Kerne. Zwischen den Schalenabschlüssen ist die Niveaudichte für leicht prolate oder oblate Deformationen am niedrigsten. In den seltenen Erden und Actiniden gibt es viele stabil deformierte Kerne (c/a $\approx$ 4/3). Für ein Achsenverhältnis von c/a = 2:1 treten erneut Schalenabschlüsse auf, wobei c und a die lange bzw. kurze Halbachse eines Rotationsellipsoids sind. Ähnliche Schalenabschlüsse treten ebenfalls bei oblater Deformation mit einem Achsenverhältnis von c/a = 1:2 auf. Da die Oberflächenenergie des Kerns mit wachsender Deformation steil ansteigt, können jedoch nur unter bestimmten Umständen, wenn andere Kräfte makroskopischen Ursprungs gerade die Oberflächenenergie kompensieren, Absenkungen in der Schalenkorrekturenergie des Kerns zu hinreichend tiefen lokalen Minima in der Potentialenergiefläche führen [2,3]. Eine stark oblate Deformation ist hierbei aufgrund der größeren Oberflächen und Coulombenergie unwahrscheinlich [...]

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